Если у вас возникли сложности с курсовой, контрольной, дипломной, рефератом, отчетом по практике, научно-исследовательской и любой другой работой - мы готовы помочь.
Предоплата всего
Подписываем
РАДИАЦИОННЫЕ ПРОЦЕССЫ В ИОННЫХ KPИСТАЛЛАХ
§2.1. Оптическое возбуждение ионных кристаллов 11.14-16]
Под оптическим излучением понимается электромагнитное излучение с длинами волн, расположенными в диапазоне от 0,01 нм (эВ)до 10мм (эВ) [18]. Указанный диапазон электромагнитных волн охватывает в основном инфракрасное, види мое, ультрафиолетовое и рентгеновское излучение. Хотя эти виды излучений весьма сильно различаются между собой по свойствам, природе излучателей и способы регистрации, тем не менее для всех их общим является то, что для них современная техника поз воляет формировать достаточно направленные потоки волн и, сле довательно, с помощь» их можно еще получать «изображение» пред метов. Ниже будет идти речь о возбуждении кристаллов в основном оптическим излучением.
При облучении кристаллов квантами электромагнитного излуче ния и частицами (например, электронами) в широком диапазоне энергий можно осуществить возбуждение электронной и ядерной подсистем кристалла [14-16). В идеальном ионном кристалле в области энергий квантов 10 - 10» эВ наблюдается поглощение из лучения, сопровождающееся возбуждением колебаний кристалличес кой решетки (созданием фотонов); в области энергии эВ наблюдается поглощение, соответствующее возбуждению электронной подсистемы кристалла (созданию электронных возбуждений ); в об ласти еще больших значений энергии могут осуществляться возбуж дения ядер.
В реальном кристалле с собственными и примесными дефектами наблюдаются еще относительно слабые полосы поглощения в фотонной области и в области электронных возбуждений, обусловленные наличием этих дефектов.
Щелочно-галоидные соединения обладают широкими зонами запрещенных значений энергии (например, для ,NaCl= 8,6 эВ). Благодаря этому чистые ЩГК оптически прозрачны в широком спектральном диапа зоне, включающем всю видимую и близкую инфракрасную область, а также значительную часть ультрафиолетовой (УФ) области спектра. Эти кристаллы поглощают излучение с длинами волн в основном ко роче 210 нм ( > 5,9 эВ). Показатель поглощения в максимумах полос достигает значений . Столь большие значения показателя поглощения свидетельствуют о том, что это поглощение связано не с дефектами кристалла, а с возбуждением соб ственных ионов, входящих в состав кристалла.
Спектральное положение наиболее интенсивного максимума (рис.2.1) зависит от природы аниона. Кроме того, при облучении кристалла излучением из области этой полосы поглощения кристалл практически не приобретает свойство фотопроводимости (см.: [17] , с.7). На основании этих фактов сделан вывод, что наиболее интен сивный максимум в спектре поглощения обусловлен созданием бестоковых подвижных электронных возбуждений - низкоэнергетических анионных экситонов (е°). Аннонный экситон в момент его рождения можно представить себе как возбужденное состояние аниона ()* (§2.2).
Характерная ступенька в спектре поглощения, следующая за максимумом е°, обусловлена началом оптических переходов элект ронов из валентной зоны в зону проводимости, приводящих к созда нию электронно-дырочных пар ( - возбуждений). При этом происходит ионизация анионов (X») и переход электронов к катио нам (), кристалл становится токопроводящим.
При энергиях квантов, превышающих ширину запрещенной зоны ( ), в спектре оптического поглощения наблюдается боль-вое число резких и размытых максимумов, налагающихся на относительно плавно изменяющийся «фон». Резкие максимумы обусловлены высокоэнергетическими анионными экситонами, а фон отражает структуру валентной зоны и зоны проводимости и соответствует рождению электронно-дырочных пар.
В ионных кристаллах существуют и катионные экситоны. Энергия возбуждения свободных ионов щелочных металлов имеют в эВ следующие значения: ;; (см.:[16] c.29, с.29). В этих областях спектра обнаружены узкие, хорошо выраженные максимумы, характерные для каждого из катионов и слабо зависящие от анионов.
Поглощение оптического излучения, связанное с образованием в кристалле экситонов и электронно-дырочных пар, называется соб ственным или фундаментальным поглощением.
При наличии в кристалле примесных дефектов (в люминесцирующие кристаллы активирующая примесь обычно вводится преднамерен но, § 3.2) в запрещенной зоне энергии возникают локальные уровни E1, и E2, (рис. 1.8), соответствующие основному и возбужденное состояниям примесного центра. Локальным электронным возбуждениям соответствуют полосы поглощения l (рис. 2.1).
При возбуждении ионных кристаллов квантами электромагнитно го излучения большой энергии (рентгеновское, -излучение) в них протекают сложные процессы, которые схематично могут быть описаны следующим образом [14,16]. В результате первичного акта взаимодействия ионизирующей радиации с кристаллом в нем за вре мя порядка ~c возникают электроны большой энергии ( ); создающие в кристалле каскады вторичных электронов (рис. 2.2). В результате неизвестных пока процессов за время c. эти электроны создают нестабильные возбуждения кристаллической решетки, называемые резонансами (r), которые в течение c. распадаются на стабильные элементарные возбуждения (S )
При возбуждении кристалла медленными электронами и фотонами с энергией порядка ширины запрещенной зоны сразу создаются t -возбуждения или S -возбувдения (в зависимости от энергии возбуж дающих частиц).
В ЩГК имеется два вида S -возбуждений : электронно-дырочные
дары и низкоэнергетические анионные экситоны. Роль этих элемен тарных электронных возбуждении в радиационных и люминесцентных процессах чрезвычайно велика. Именно они определяют процессы изменения химического состояния ионов примеси и ионов, образую щих решетку кристалла, процессы накопления и распада различных радиационных дефектов (§§ 2.3; 2.4). Мигрируя по кристаллической решетке, S -возбуждения передают своп энергию (порядка ширины запрещенной зоны)центрам свечения, создавая локализованные воз бужденные состояния, которые разрушаются с испусканием квантов люминесценции или безызлучательно (с испусканием фононов) (§ 3.5; 3,6).
Электронные возбуждения - один из видов нарушений (дефектов) идеальной кристаллической решетки. В самом деле, в идеальном ионном кристалле частично заполненные энергетические зоны от сутствуют. Следовательно, появившийся свободный электрон в зо не проводимости является одним из дефектов. Аналогично обстоит дело и в случае появления незанятого электроном квантового со стояния (дырки) в валентной зоне.
§2.2. Нерелаксированные и релаксированные электронные возбуждения в щелочно-галоидчых кристаллах (10,12,17,19-31]
Как показано в §2.1, основными электронными возбуждениями в Щга являются стабильные возбуждения типа электронно-дырочных пар и низкоэнергетических анионных экситонов. Рассмотрим их воз можные состояния и свойства.
При поглощении кристаллом кванта света достаточной энергии () совершается переход электрона из валентной зоны в зону проводимости, возникает нерелаксированное электронное возбуж дение - зонный электрон, свойства которого определяются в конечном итоге структурой .зоны проводимости. За время с. электрон, сильно взаимодействуя с колебаниями решетки (с фонона-ми), релаксирует, т.е. переходит в равновесное состояние. Движу щийся электрон вызывает поляризацию своего непосредствонного ок ружения, т.е. относительное смещение положительных и отрицатель ных ионов решетки. Электрон, двигаясь по решетке, увлекает за собой состояние поляризации окружения. Электрон проводимости в ионном кристалле часто называют поляроном. Хотя поляронный эф фект для электронов имеет место, тем не менее они мигрируют на столько быстро, что вызываемая ими инерционная поляризация ок ружающей кристаллической решетки не успевает развиться в такой степени, чтобы сильно замедлить движение электронов. Электроны остаются подвижными вплоть до; температуры жидкого гелия. Локализация электронов в регулярных узлах кристаллической решетки (самозахват, автолокализация) не обнаружена. Как нерелаксирован ное так и релаксированное (поляронное) состояния электрона яв ляются состояниями зонного типа. Это не означает, конечно, что свойства "горячих" электронов, имеющих энергию в несколько элокт-ронвольт, не могут отличаться от свойств тепловых электронов. Горячий электрон в ЩГК может иметь весьма интересные свойства, учитываемые, в частности, в теориях электрического пробоя ЦГК, а в последнее время и в люминесцентных явлениях (см.: ра], с.7). Поскольку различия в свойствах релаксированного и нерелаксирован-ного состояний электрона выражены слабо, они изучены пока зна чительно 'хуже, чем соответствующие различия для дырок и экситонов ([20],c.37).
При облучении ЩГК светом из области переходов зона-зона про исходит ионизация иона галоида (). В начальный момент в валент ной зоне образуется дырка, обладающая запасом кинетической энер гии относительно потолка зоны ("горячая" дырка). Перемещаясь по кристаллу, дырка отдает избыток энергии кристаллу (релаксирует) и "всплывает" к потолку валентной зоны. Атом галоида (Х°) неус тойчив и в процессе релаксации образует с соседним ионом мо лекулярный ион . Образование вида при достаточно низких температурах стабильно и ориентировано в направлении < 110> р гранецентрированных кристаллах. Расстояние между ядре т галои дов, входящих в состав - центра, называемого обычно Vk- цент ром, уменьшается на 30-40%, однако они по-прежнему занимают два анионных узла (рис. 2.3). В данном случае имеет место локализация образующейся при облучении зонной дырки на двух ионах галоида, т.е. автолокализация дырки. Одновременная локализация электро». нон ча дефектах кристаллической решетки прэдотвращаат их рекомбинацию с автолокализоовными дырками и делает возможным дли-дельное существование Vk - центров.
Образовавшаяся при облучении дырка проходит до полной релак сации (автолокализации) некоторое расстояние. Если такая не пол ностью релансированная дырка встречает на пути ион активирую щей примеси , то она может захватиться им и образовать - центр. Пробег дырка до полной релаксации может быть значитель ным ( ~100 а, где а - постоянная решетки).
Энергия связи свободного молекулярного иона Xg определяет в основном энергетическую структуру Vk-центра.
Электронная структура основного и возбужденного состоя ний Vk - центра аналогична таковой в в свободном молекулярном ионе . На личие окружающей решетки вносит лишь небольшие изменения в эту структуру. Для Vk -центров характерно наличие сравнительно интенсивных полос поглощения в ультрафиолетовой и инфракрасной областях спектра.
Спектры оптического поглощения Vk - центра сильно зависят от природы ани она и слабо - от катиона. Это еще разподтверждает, что автоло-калиаованная дырка представляет собой молекулярный ион лишь слегка искаженный решеткой. Следует подчеркнуть, что Vk - центры могут образовываться и регулярных узлах решетки, в окрестности которых нет никаких структурных дефектов.
Интересным является вопрос о влиянии температуры на вероят ность автолокализации дырок. Если релаксированное и нерелакси-рованное состояние квазичрстицы разделены потенциальным барье ром, то можно ожидать уменьшения скорости релаксация с пониже нием температуры. До настоящего времени нет экспериментальных данных, которые можно было бы трактовать как проявление актива-ционного барьера для автолокализации дырок. Напротив, обнаружено уменьшение вероятности автолокализации дырок при высоких температурах. В случае кристаллов, содержащих активирующую при месь, наблюдаемый факт предположительно объясняют увеличением вероятности захвата нерелаксированной дырки активатором () в области высоких температур. Возможно, это связано с наличием у активаторного центра потенциального барьера, препятствующего захвату тепловой дырки при низких температурах.
При достаточно низких температурах Vk - центры, созданные при облучении кристалла, стабильны, т.е. как число, так и ориен тация их остаются неизменными в течение длительного времени. Однако при повышении температуры наблюдаются термически активи рованные процессы реориентации и движения Vk -центров, приводящие к уменьшению концентрации последних. Термическую стабильность Vk- центров характеризуют с помощью так называемых темпе ратуры реориентации Тr, и делокализации (разрушения) Тd . Эти температуры определяются как температуры, при которых скорости изменения ориентации и концентрации Vk -центров максимальны. В случае - центров значения Тr и Тd близки между собой. Например, для NaCl Tr= 133 К, Td = 150 К; для KCt Тr, = 173 К, Тd = 210 К; для КВr Тr, = 143 К , Тd = 160 К ([20], с.60). Это явля ется отражением того факта, что оба процесса определяются одним механизмом.
При Т< Тd, релаксированные (автолокализованные) дырки практи чески неподвижны. При Т>Тr , имеет место прыжковая переориентация и движение Vk-центров. В гранецентрированных ЩГК эта прыжковая диффузия происходит обычно с изменением ориентации оси на 60° или 90°. Термически стимулированная реориентация Vk - цент ров в кристаллах с решеткой типа NaCl может идти двумя путя ми.
1. Поворот валентной связи вокруг одного из ядер, входящих в состав , при котором одно из ядер остается общим для исход ной и конечной ориентаций Vk -центра.
2. Термическая диссоциация и миграция образовавшихся при этом состояний Х° до повторной автолокализации. В данном случае происходит, естественно, замена обоих ядер иона .
В кристаллах с решеткой типа NaCl первый вариант реориен-тации более вероятен. Реориентационные скачки Vk -центров - ос новной механизм термически активированного движения дырок в ЩГК. Серия термически активированных реориентационных скачков Vk - центра может приводить к перемещению дырки на макроскопи ческие расстояния.
При более высоких температурах могут включаться другие ме ханизмы движения, связанные с разрывом связи в молекулярном ионе и образованием подвижного состояния Х°.
Таким образом, для дырки характерна два состояния: нерелаксированное (зонное) и релаксированное (автолокализованное). При переходе дырки из нерелаксированного в релаксированное (автолокализованное) состояние качественно меняются ее свойства. Автолокализованная дырка при достаточно низких температурах совер шенно неподвижна в том смысле, что за время своей жизни она не успевает совершить ни одного перескока на соседний узел решетки.
Фундаментальная идея о возможности автолокализации электронных возбуждении в идеальной решетке была впервые высказана в 1933 г. Л.Д. Ландау [24]. Экспериментально идея об автолокализаци электронных вовбуждекий впервые подтверждена для дырок в ЩГК [25-26].
Представление об экситоне как о бестоковом электронном возбуждении было введено Я.И.Френкелем в 1931 г. [27]. Оно позволило понять, почему поглощение света в диэлектриках и полупроводниках при частотах, соответствующих электронному возбуждению кристалла, не всегда сопровождается появлением носителей тока (фотопроводимостью). Введение понятия экситона стимулировало поиск экспериментальных проявлений их существования.
Электронное возбуждение, называемое экситоном, расматривается как квазичастица, которая может перемещаться по кpисталлу и переносить при этом энергию, но не переносить электрический заряд. Экситон характеризуется квазиимпульсом, имеет целый спин и подчиняется статистике Бозе-Эйнштейна.
Для описания экситона наиболее широко пользуются двумя мо делями, соответствующими двум различным приближениям (см., на пример, [28]).
Согласно первой модели (экситон Френкеля), экситон рассмат ривается как переходящее от молекулы к молекуле и таким образом перемещающееся по кристаллу возбужденное состояние молекулы. В этой модели электрон и дырка сильно связаны друг с другом и рас положены на одном и том же узле кристаллической решетии (экситон малого радиуса). Примерами систем, в которых могут реализо ваться френкелевские экситоны, являются молекулярные кристаллы. В этих кристаллах связь внутри молекулы значительно сильнее, чем связь молекул между собой. Поэтому межмолекулярное взаимодействие можно рассматривать как малое возмущение состояний отдельных молекул, приводящее к образованию экситонов. Движение акситона - это эстафетное перемещение возбужденного состояния (энергии возбуждения), не сопровождающееся переносом заряда.
Согласно другой модели (экситон Ванье-Мотта), экситон - сравнительно слабо связанное образование, причем расстояние между электроном и диркой считается большим по сравнению с по стоянной кристаллической решетки ( экситон большого радиуса). Энер гия такого экситона не связана столь тесно со спектроскопически ми особенностями отдельных молекул, а определяется структурой спектра электронов ч дырок, т.е. структурой зоны проводимости и валентной зоны.
Воэникновение экситона Ванье-Мотта можно представить себе следующим образом. Пусть электрон находится в зоне проводимос ти, а дырка - в .валентной зоне. Потенциальная энергия их ку-лоновского взаимодействия будет равна:
где r - расстояние между взаимодействующими частицами, а -оптическая диэлектрическая проницаемость кристалла. Если не аависит от r , то задача об определении состояний электрона и дырки становится подобной задаче об атоме водорода. Как и в случае атома водорода, связанным состояниям отвечают отрица тельные значения энергии, тогда как положительным значениям энергии соответствуют свободные электрон и дырка. Положение уровней энергии относительно дна зоны проводимости может быть найдено (рис.2.4) с помощью модифицированной формулы Ридберга:
где n - главное квантовое число, а т - приведенная масса, определяемая соотношением
(Ме и Мр~ эффективные массы* электрона и дырки). Низшему энергетическоцу состонию экситона соответствует n= 1.
При этом - энергия, которую необходимо затратить,чтобы экситон в основном состоянии разделить на свободные электрон и дырку.
Эта энергия называется энергией связи экситона. Для NaBr , например, она равна 0,335 эВ. Радиус экситона Ванье-Мотта аналогично боровско-му радиусу атома водорода равен :
Отсюда видно, что экситоны больших радиусов образуются в крис таллах с большой диэлектрической проницаемостью. Трудно создать в кристалле такую концентрацию экситонов, которая была бы доста-
--------------------------------------------------------------------------------------------------------------------
* Эффективная масса есть коэффициент пропорциональности мензду внешней силой, действующей на электрон в кристалле, и его усредненным ускорением. С помощью понятия эффективной массы учитывается совместное действие периодического потенциального поля и внешней силы на электрон в кристалле. Посредством этой величины удалось сложные законы движения электронов в кристал ле свести к законам, которые по форме совпадают с известными законами классической механики (см., например, [13), с.28).
-----------------------------------------------------------------------------
точна для непосредственного наблюдения переходов между экситонными состояниями. Однако можно наблюдать переходы между краем валентной зоны и уровнями экситона . Энергии, соответствующие таким переходам, описываются формулой : (2.5)
где Eg - ширина запрещенной эоны, a En - уровни энергии экситона, расположенные у края эоны проводимости (рис.2.4) Водородоподобный спектр экситонов действительно наблюдался да ряда кристаллов.
Экситон Френкеля и экситон Ванье-Мота отвечает двум предельным ситуациям возникающим при связывании электрона и дырки, Поскольку, в первом случае электрон и дырка ,оказываютсяа локализованными на одном узле решетки, роль взаимодействия их с окружающими структурными частицами относительно ,слаба. Наоборот экситон Ванье-Мотта отвечает среднецу расстоянию между электроном и дыркой, много превышающему постоянную решетки кристалла. В этом случае, очевидно, свойства среды существенно влияют на энергию взаимодействия электрона и дырки. Это влияние в простейшей теории учитывается диэлектрической проницаемостью среды.
В обоих предельных случаях (экситон малого и большого радиу са) полное движение экситона складывается из внутреннего движе ния электрона вокруг дырки и переносного движения пары как еди ного целого по кристаллу.
Модель Ванье-Мотта пригодна для описания большинства низко-лежащих экситонных состояний, существующих в кристаллах с боль шой диэлектрической проницаемостью и, вероятно, пригодна, хотя уже в меньшей степени, для описания более высоких связанных со стояний во всех кристаллах. Общепринято (см., например, [28], что ЩГК занимают промежу-
точное положение между молекулярными кристаллами, в которых с шествуют сильно связанные экситоны малого радиуса, и полупро водниковыми кристаллами, для которых характерно существование слабо связанных экситонов большого радиуса. Низкоэнергетичес-кие анионные экситоны в ЩГК обычно приближенно описывают, рас сматривая их как экситоны малого радиуса.
Поскольку экситон содержит дырочную компоненту, следовало ожидать существование нерелаксированного и релаксированного ( автолокализованного) состояний и для этого вида электронных возбуждении. Многочисленными экспериментами, выполненными на ЩГК, показано, что это действительно так [29-31). При этом по своим значениям температуры автолокализацми экситонов близки к таковым для дырок. Эффект автолокалиэации экситонов обнаружен по их характерной люминесценции.
Релаксированные состояния экситонов в ЩГК представляют со бой возбужденные молекулярные ионы . При оптическом создании экситона сначача возникает возбужденное состояние иона галоида (одноядерный экситон, ) , и лишь позже дырочная компонен та акситона испытывает аксиальную релаксацию и распределяется по двум ионам галоида (двухядерный экситон ,. Экситон при низких температурах теряет подвижность (автолокализуется). До перехода в автолокалиаованное состояние создаваемые оптичес-ки экситоны при низких температурах мигрируют на болы^ле рас стояния. В ЩГК имеет место сосуществование свободных и автолокализованных экситонов, Прямым подтверждением этого положения яви лось наблюдение резонансного с собственным поглощением свечения свободных экситонов, сосуществующего со свечением автолокализованных экситонов (§3.1). Антибатные температурные зависимости этих Двух видов собственного свечения, приведенные на (рис 2.5) для NaJ, демонстрируют наличие активационного барьера при автоло кализации экситонов [12] .На рис. 2.6 приведена энергетическая диа грамма, иллюстрирующая возможность сосуществования свободных и ав-толокализованных экситонов в ионных кристаллах .
Здесь по оси ординат отложена энергия системы,а по оси абсцисс - параметр Q,характеризующий локальную деформацию кристаллической решетки.При поглощении света в экситонной полосе кристалл переходит из основ ного состояния (1) в состояние со сво бодными экситонами (2), на дно экситон-ной зоны. Для автолокализации экситонов, если даже она энергетически выгодна, нужна некоторая деформация решетки.
Если за счет тепловой флуктуации преодолеть активационный барьер необходимый для такой деформации, то свободный экситон может перейти в энергетически более выгодное автолокализованное состояние ().
Возможны и туннельные темпера турно независимые переходы свободных экситонов в автолокализованное состояние. Им соответствует от сутствие полного замораживания све чения автолокализованных зкситонов при предельно низких температурах.
Движение автолокализованного экситона описывается как термоакти-вировпнный прыжковый процесс (прыж ковая диффузия). Вероятность этого процесса растет экспотенциально при увеличении температуры. Прыжковая
диффузия экситонов эффективно проявляется при температуре выше 110 К в KJ, 175 К в Kbr и 210 К в KCl.
В последнее время получены экспериментальные данные, указыва ющие на возможность существования одногалоидных автолокалиоован-ных экситоноа (см.: [20], c.121).
§2.3. Механизмы создания радиационных дефектов в кристаллах [21,23,32-40]
Как отмечалось в §1.1, сперхравновесные концентрации точечных дефектов в кристаллах можно создать путем облучения их квантами электромагнитного излучения или частицами достаточно больших энер гий. Возникающие при этом дефекты кристаллической структуры называют радиационными дефектами. Они во многом определяют физические свойства кристаллов.
Главный интерес к практическому использованию радиационных дефектов твердых тел в настоящее время сосредоточен в основном на следупщих трех направлениях. Во-первых, использование генерации радиационных дефектов для сознательного изменения свойств твердых тел в выгодном для техники направлении (радиационное материалове дение). Во-вторых, борьба с вредными изменениями свойств твердых тел, эксплуатируемых в условиях сильного облучения ионизирующими излучениями (в ядерных реакторах, ускорителях, космосе и т.д.). В-третьих, ^пользование радиационных дефектов для записи и хране ния информации в твердых телах (дозиметры, ячейки пам^ги).
Эффективное решение этих практических задач требует выяснения механизмов создания и закономерностей поведения радиационных де фектов в твердых телах.
Кроме того, облучая твердые тела ионизирующей радиацией, мож но создавать условия для твердого тела, очень далекие от термодинамически равновесных. Изучение ионных и электронных процессов в твердом теле в этих условиях представляет большой самостоятельный интерес.
Радиационные повреждения могут возникать в твердых телах в ре зультате взаимодействия частиц и квантов либо с ядерной, либо с электронной подсистемами кристаллической решетки. Поэтому различа ют две группы механизмов радиационного создания нарушений в твер дых телах - ударные электронные механизмы.
Ударные механизмы создания радиационных дефектов относительно хорошо изучены в полупроводниках и металлах при действии на них быстных нейтронов, протонов, алектронов и т.д. (З6-39, 21].
При не слишком больших энергиях частиц первичный акт взаимо действия этих частиц с кристаллообраэукщими частицами (атомами, ионами) сводится к упругому парному соударению, подчиняющемуся классическим законам сохранения энергии и импульса.
Если первичная частица имеет кинетическую энергию Ек и массу m , а масса атома (иона) М ,то при парном лобовом соударении в не-релятивистском приближении смещаемый из узла кристаллической, решет ки атом (ион) приобретает энергию
Пусть Еd - минимальная энергия, необходимая для смещения атома (иона) из нормального узла кристаллической решетки. Тогда, пола гая Еd = Е из (2.6) можно получить выражение для так называемой пороговой кинетической энергии частицы (Еn = Ек), т.е. минимальной энергии частицы, обладая которой она еще способна при парном лобовом соударении создать френкелевскуго пару дефектов:
При электронной бомбардировке необходимо учитывать релятивисткие эффекты. В этом случае максимальная передаваемая энергия
(2.6)
m и Ек - масса и кинетическая энергия эпектрона, соответствен но. Ударные механизмы создания радиационных дефектов универсальны.
Они осуществляются и в ионных кристаллах. Экспериментально ударные механизмы радиационного дефектообразования изучены на монокристал лах МgO. Для окиси магния пороговая энергия смещения электронами ионов кислорода составляет 330 КэВ, чему соответствует Еd = 60 эВ (см.: [21], с .2.25). В ЩГК в сравнении с другими механизмами удар ные механизмы проявляются слабо.
При взаимодействии частиц и квантов элактргмагнитного излучения с твердыми телами большая часть их энергли расходуется на во збуждение электронной подсистзмы кристаллов. Возникающие при этом разнообразные электронные возбуждения обусловливают электронные механизмы радиационного дефектообразования в твёрдых телах. Элект ронные механизмы создания радиационных дефектов хорошо изучены в ионных кристаллах, особенно в ДГК. В этом случае радиационные деффекты преимущественно создаются с помощью механизмов, требующих гораздо меньшей энергии, чем ударные механизмы. Соответствующий механизмы в радиационной физике твердых тел получили название подпороговых механизмов создания радиационных дефектов.
Один из таких механизмов предложен в 1954 г. Варли Г407, впер вые рассмотревшим возможность создания фреккелевских пар дефектов при двойной ионизации ионов галоида в ЩГК. Пороговая энергия механизма Варли определяется возможностью получения дважды ионизо ванных анионов (для КСl она равна 200 эВ). Этот процесс может произойти в результате Оже-процоссов в ионах галоида. Под действием излучения удаляется один из электронов внутреннего слоя галоида. При переходе электрона с внешнего слоя на внутренний выделяется энергия, идущая на вторичную ионизации этого иона. В резуль тате этих процессов возникает нестабильная группировка из семи расположенных рядом положительно заряженных ионов, которая в прин ципе может исчезать путем выталкивания положительно заряженного галоида из узла кристаллической решетки в междоузлие. Гипотеза Варли подвергалась подробной экспериментальной проверке и было доказано, что процессы двойной (и многократной) ионизации кристаллообразующих частиц не играют решающей роли при создании радиационных дефектов в ЩГК (см.: 1211, С.242). Полученный розультат свя зывается с тем, что время жизни многократно ионизованных состоя ний анионов определяется временем захвата электронов соседних ани онов, равным с. Это время меньше периода колебаний ре шетки и, вероятно, слишком мало для накопления импульса, необхо димого для смещения аниона в междоузлие.
В последние годы показано, что многократная ионизация атомов приводит к созданию точечных дефектов в полупроводниках.
В твердых телах радиационные дефекты могут возникать также в результате распада некоторых сравнительно долгоживущих электрон ных возбуяздений. Во многих ионных кристаллах, особенно в ЩГК, этот механизм создания радиационных дефектов является доминирую щим. Подтвериздением этого обстоятельства служит следующий факт (см.:[21], с.224). В отношении радиационного дефектообразования мощное облучение кристаллов NaCl нейтронами и -излучением ядерного реактора приводит практически к тем же результатам, что и облучение рентгеновским излучением и даже ультрафиолетовых сче том, селективно создающим экситоны или электронно-дырочные пары. При облучении кристалла NaCl частицами и фотонами в нем возника ют электронные возбуждения широкого диапазона энергий и времен жизни, высокоэнергэтичеокие электронные возбуждения распадаются на простейшие стабильные возбуждения типа электронно-дырочных пар и экситонов (§2.1, рис.2.2). Именно низкоэнергетические электрон ные возбуждения с достаточной для обнаружения эффективностью пре вращаются в дефекты кристаллической решетки. Первичными радиаци онными дзфектами в ЩГК являются френкелевские пары (нейтральные или заряженные). Такого рода дефекты эффективно генерируются в ходе распада автолокализованных экситонов и при безызлучатальных рекомбинациях электронов с Vk -центрами:
(2.9)
(2.10)
До распада каждый молекулярный ион и занимает два анионны узла. После распада ()* восстанавливается регулярный узел ре шетки , атом Х° смещается в междоузлие (), а оставшаяся на его месте анионная вакансия Va захватывает электрон . В результате реакций (2.9) и (2.10), предложенных Витолом и Хершем, воз никают нейтральные френкелевские пары: междоузельный атом галои да () и анионная вакансия, захватившая электрон (). Гене рация заряженных френкелевских пар может осуществляться в ходе реакции:
(2.11)
В принципе возможны и другие реакции распада низкоэнергетических электронных возбуждений на структурные дефекты в регулярных узлах кристаллической решетки.
В основе механизмов распада электронных возбуждения па струк турные дефекты лежит элоктронколебательное взаимодейстпид, обеспечивающес превращение потенциальной энергии электронных возбуждений в смещения ионов порядка , постоянной решетки собственных электронных воздуждений (Ее) больше энергии созда-
ния радиационных дефектов (Еd), а время жизни электронных воз-буддений в элементарной ячейке ( ) больше периода колебаний кристаллообразующих частиц ( ), то электрон-колебательное вза имодействие может привести к распаду электронного возбуждения на френкелевские дефекты. Следовательно, неравенства Ее>Еd и можно рассматривать как приближенные устовия возможности распада электронных возбуждений с ровдением дефектов за счет электрон-ко лебательных взаимодействий [21].
С этой точки зрения объяснима низкая эффективность прямого дефектообразования при распаде высокоэнергетических электронных возбуаздений. В этом случае выполняется первое неравенство ( Ее>Еd) но не выполняется второе: подавляющее большинство сысокоэнергети-ческих электронных возбуждении имеет очень малое время жизни, ли бо слишком короткое время жизни в фиксированной элементарной ячей ке кристалла.
Особенно благоприятна ситуация для распада тех электронных возбуждении, которые переходят в автолокализованное состояние. Для них условие явно выполняется. Установлено, что автоло-кализованные экситоны существуют в галоидных солях щелочных и ще лочноземельных металлов, в гидриде лития, в некоторых галоидных солях свинца и серебра. Вое эти системы имеют низкую радиационную стойкость. Ионные кристаллы, для которых автолокализация экситонов отсутствует ( MgO, Al2, O3 , ), имеют исключительно высокую радиа ционную устойчивость.